Физика плазмы, 2019, T. 45, № 11, стр. 1022-1040

3.1. ВАХ аномального тлеющего разряда в Не, О₂, N₂ и их смесях

ВАХ для аномального тлеющего разряда и условий, описанных выше, имеют существенно разный характер для разных давлений и напряжений. Примеры осциллограмм напряжения на ячейке и тока через нее при питании полупериодом сетевого напряжения и включением в цепь балластного сопротивления 20–60 кОм показана на рис. 2а,б. При р_Не < 8 Торр после пробоя они имеют гладкий характер, причем осциллограмма тока практически повторяет осциллограмму напряжения. При р_Не = 10 Торр (рис. 2а) на осциллограмме тока отчетливо проявляются небольшие нерегулярности вблизи максимума и возникает асимметричность. При большем р_Не появляются участки с падающей ВАХ и усиливается асимметрия, достигающие максимума при р_Не = 28 Торр (рис. 2б). Асимметричность тока свидетельствует о нестационарности процессов эмиссии электронов в импульсе с τ = 10 мс. Отметим, что такой же характер, но выраженный гораздо ярче, проявляется в осциллограммах ОР (рис. 2в из [22]) в ячейке с таким же диаметром рабочей части катода.

На рис. 3а представлены ВАХ непрерывного разряда в гелии для разных давлений р_Не = 4; 6; 8; 10; 12.5; 16; 20 и 28 Торр. При р_Не < 4 Торр они имеют гладкий возрастающий характер с показателем y ≈ 3. Однако абсолютная величина плотности тока  j отличается от рассчитанной по формуле (1) до трех порядков величины. В диапазоне р_Не = 6–28 Торр характер ВАХ изменяется, демонстрируя 3 разные области. В первой из них при низких U ВАХ соответствуют ВАХ нормального и слабоаномального тлеющего разряда. Во второй области по мере роста U темп увеличения I замедляется, а при р_Не > 10 Торр в диапазоне U = 0.6–1.5 кВ наблюдается падающая ВАХ с отрицательным показателем y, достигающего минимума y ≈ –0.3 для р_Не = 28 Торр. При U > 1.6 кВ начинается новый рост I, сначала медленный, затем более быстрый с достижением максимальной величины y ≈ 5.2 при р_Не = 16 Торр для диапазона U = = 2.3–2.64 кВ и y ≈ 9.4 при р_Не = 20 Торр и U = = 2.54–2.66 кВ. При р_Не = 28 Торр величина показателя y для непрерывного режима снижается, однако при питании прямоугольным импульсом с τ = 1.5 мс, в течение которого газ из-за нагрева не успевает вытесниться из рабочего объема ячейки, он достигает величины y ≈ 15.8. Тем не менее, несмотря на столь высокие параметры показателя y абсолютное значение величины плотности тока j при р_Не = 28 Торр и U = 2.4 кВ в ~275 раз ниже рассчитанного по формуле (1).

Введение молекулярных примесей полностью изменяет характер ВАХ, в частности, исчезают нерегулярности и резко увеличивается плотность тока (рис. 3б). Уже при небольшом содержании O₂ (p_O2 = 8 мТорр, или 0.2%) и U = 2 кВ ток возрастает в ~5.7 раза, а ВАХ с примесью O₂ становятся подобными ВАХ, полученным в работах [13, 14] с показателем y ≈ 2–2.3. Увеличение содержания O₂ приводит к дальнейшему росту тока и при доле O₂ ~ 1.6% и U = 1.63 кВ (зависимость 4, рис. 3б) он достигает ~50% от величины, рассчитанной по формуле (1). Введение N₂ также изменяет ВАХ, но в меньшей степени, чем добавка O₂. Влияние как кислорода, так и азота на ВАХ и состояние поверхности катодов настолько глубокое, что после работы с этими газами многократные циклы обезгаживания и тренировки катодов не приводят к восстановлению их свойств и возвращению к ВАХ для разряда в гелии, показанных на рис. 3а, несмотря на итоговое распыление катода вплоть до глубины ~0.5 мм и перемыкание его с материалом, осаждающемся на изоляторе и зондах. Поэтому для снятия адекватных характеристик после работы с N₂, O₂ или их смесей с гелием требуется смена катода.

На рис. 3в показаны в качестве примера ВАХ-разряда в O₂ при давлениях p_O2 = 73 и 110 мТорр и в N₂ при p_N2 = 73 и 115 мТорр. В исследованном диапазоне давлений ~20–200 мТорр и напряжений от порога зажигания до U = 6 кВ ВАХ имеют гладкий возрастающий характер с показателем y ≈ 2.5 для O₂ и y ≈ 1.9 для N₂. Из рис. 3в видно, что ток разряда в азоте выше, чем в кислороде, в то время как в смесях с гелием наблюдается обратная картина. Обращает на себя внимание то, что ток в смеси с гелием на 1–2 порядка величины выше, чем в чистых молекулярных газах при одинаковом давлении последних. При питании прямоугольным импульсом осциллограмма тока в разрядах в O₂ и N₂ следует за осциллограммой напряжения. В чистом гелии фронт установления тока значительно (на 100–150 мкс) затягивается.

3.2. Эффективность генерации электронного пучка в аномальном тлеющем разряде

На рис. 4 показана зависимость от p_He энергетической эффективности η_w генерации ЭП при U = 2.5 кВ (режим постоянного тока) и U = 3.5 кВ (режим прямоугольного импульса с τ = 1.5 мс, частота следования импульсов 25 Гц). Под энергетической эффективностью понимается величина η_w = (P_wall + Р_col)/(I × U), где P_wall и Р_col соответственно мощности, рассеиваемые на стенке трубки дрейфа и коллекторе, I × U – мощность, вкладываемая в ячейку, I – ток разряда. Справедливость этой формулы следует из того, что во всем исследованном диапазоне условий, согласно зондовым измерениям, U_р ≪ U, где U_р – падение напряжения на промежутке второй зонд – анод. Фактически эта область, ограниченная анодом, является частью области отрицательного свечения. Необходимость использования импульсного (квазинепрерывного) режима при U = 3.5 кВ вызвана большой мощностью, вкладываемой в разряд (~300 Вт при p_He = 12.5 Торр), на которую не рассчитаны измерители. При p_He ≥ 4 Торр измерения выполнены в чистом гелии, при p_He ≤ 4 Торр измерения проведены как в чистом газе, так и в смеси Не–О₂ при p_O2 = 15 мТорр. Зависимостью 3 показана величина w_e(p_Не) – энергия [эВ], теряемая в пространстве дрейфа одним быстрым электроном при U = 2.5 кВ, рассчитанная по формуле

Для w_e также выполняется условие w_e ≫ eU_р.

На рис. 5а в зависимости от U приведена эффективность генерации ЭП в кислороде при p_O2 = 73 и 110 мТорр и в азоте при p_N2 = 73 и 115 мТорр, а также энергия электрона ЭП, рассеиваемая на стенке. Здесь же приведены для сравнения такие же зависимости для гелия при p_Не = = 12.5 Торр и U = 2–4 кВ (расчетная зависимость) и экспериментальные данные для U = 2.5 и 3.5 кВ. Расчет проводился по соотношению w_e = Δw + + β(eU – Δw), где Δw – энергетические потери при распространении ЭП от границы области КПП до анода; β ≈ 0.2 – коэффициент отражения электрона от анода [24]. На рис. 5б приведены зависимости от U доли мощности Δw_е/eU, переносимой на стенку, для разрядов в He, N₂, O₂. Из зависимостей рис. 4, 5 видно, что при малых давлениях (p_He = 1 Торр в Не, p_O2 = 110 мТорр в О₂ и p_N2 = = 115 мТорр в N₂) доля энергии, рассеиваемой на стенке одним быстрым электроном, слабо зависит от напряжения. Поэтому есть основания полагать, что она определяется в основном отраженными от анода электронами, которая для Al равна w_e ≈ 20% для рассматриваемого диапазона энергий [24] и отвечает за свечение плазмы в дрейфовом пространстве при малых давлениях (см., например, рис. 1а в работе [25]). Определенный вклад вносят и рассеянные на большие углы электроны при их неупругих соударениях с частицами рабочего газа. С ростом p_He величина w_e возрастает, и ее доля превышает 60% от полной энергии быстрых электронов w_e = eU = 2.5 кэВ (зависимость 3 на рис. 4). Возрастание w_e обусловлено торможением электрона в дрейфовом пространстве. Измерение величины w_e позволяет рассчитать долю фототока η_ph в общем токе разряда в гелии по формуле:

где γ_ph ≈ 0.3 – коэффициент фотоэмиссии под действием резонансной линии гелия [26]; η_ex ≈ 0.3 – доля энергии быстрого электрона, затрачиваемая на возбуждение резонансных состояний [27]; hν ≈ 22 эВ – средняя энергия резонансных квантов; R = 0.17 – доля ВУФ-излучения, перехватываемая катодом, при условии равномерности светимости дрейфового пространства по всему объему. В действительности энергия, вкладываемая в дрейфовое пространство, складывается из энергии, теряемой быстрым электроном при его движении от области КПП к аноду и при его отражении от анода с дальнейшим рассеянием в рабочем газе и на стенке. Поэтому действующую величину R можно оценить исходя из того, что в ОР при U > 4 кВ более 95% тока (η_w > 95%) переносится фотоэлектронами [22], а величина η_ph ~ 1.32. Так как в стационарном самостоятельном фоторазряде должно выполняться условие η_ph ≈ 1, то отсюда можно заключить, что из-за неравномерности вклада энергии в дрейфовое пространство эффективная величина R_eff = Rη_w/η_ph ≈ 0.122. С учетом этого по формуле (3) можно рассчитать долю фотоэмиссионного тока в общем токе с катода. Она показана зависимостью 4 на рис. 4 и достигает величины ~ 68% при p_He = 12.5 Торр. Для О₂ и N₂, несмотря на наличие вычисленной по формуле (2) величины w_e, определение параметра η_ph затруднительно вследствие отсутствия данных как по эффективности преобразования энергии ЭП в резонансное излучение, так и по коэффициентам γ_ph для легированных кислородом и азотом поверхностей.

4.1. Эмиссия электронов с холодных катодов в благородных и молекулярных газах

В работах [28, 29] было показано, что в газовом разряде коэффициент фотоэмиссии под действием резонансного излучения благородных газов γ_ph может на порядок превышать величину γ_ph в вакууме. Увеличение γ_ph обусловлено взаимодействием резонансного излучения с адсорбированными и имплантированными в поверхность катода атомами и позволяет рассчитать суммарный коэффициент эмиссии электронов 〈γ〉 под действием ионов и быстрых атомов, согласующийся с экспериментом [15, 26, 30, 31]. Прямыми экспериментами в работе [32] было установлено, что при бомбардировке поверхности вольфрама в вакууме ионами гелия Не⁺ с энергией W ~ 130 эВ и токе ионов 0.3–0.4 мкА при максимальной дозе Φ ≈ ≈ 10¹⁸ ион/см² содержание атомов гелия в поверхностном слое достигает десятков процентов от концентрации атомов матрицы. Отметим, что при ~ 27% содержании атомов гелия в вольфраме концентрация атомов гелия составляет ~1.72 × × 10²² см^–3 и равна плотности атомов в жидком гелии. Такие дозы в газовом разряде при j = = 1 мА/см² реализуются за время ~1 мин, что выражается в близости данных работ [26, 32] по концентрации атомов гелия в поверхностном слое катода. Внедрение атомов гелия или примесей, содержащихся в рабочем газе, вызывает изменение эмиссионных свойств катода в газовом разряде и к соответствующему изменению ВАХ.

При принятии во внимание изменения физических свойств поверхности катода становится понятно, почему, несмотря на многочисленные исследования в течение многих лет вопрос о коэффициентах эмиссии под действием резонансных фотонов γ_ph, доминирующих в газовом разряде, а также быстрых атомов γ_f и ионов γ_i с энергией W = 50–1000 эВ, преобладающей в высоковольтных разрядах, остается дискуссионным. Поэтому некоторые авторы считают, что при моделировании коэффициенты γ должны рассматриваться как неизвестные величины [33] и определяться как вторичные параметры из решения обратных задач на основе конкретных экспериментальных данных. В противном случае поведение электрических характеристик становится физически бессмысленным [34].

При моделировании разрядов в гелии, обсуждаемых в настоящей работе, величины γ_f и γ_i берутся чаще всего из публикации [8]. Ее особенность состоит в том, что эти результаты получены на установке, с которой авторы первоначально в течение длительного времени работали с пучками N₂ и ${\text{N}}_{2}^{ + }$ c энергией до 1 кэВ [35, 36]. Более того, пучки Не и Не⁺ в экспериментах [8] также содержат ионы ${\text{N}}_{2}^{ + }$. Следовательно, поверхностные слои эмитирующей мишени из золота в этих экспериментах сильно легированы атомами и молекулами азота, которые практически невозможно удалить в условиях проведения экспериментов в [8].

С использованием результатов работы [37] можно рассчитать время насыщения мишени азотом в работе [8]. Глубина пробега r частиц с молекулярной массой М₁ в мишени с молекулярной массой М₂ и плотностью упаковки n₂₀ [см^–3] можно вычислить из

где $a = 0.8853{{a}_{0}}{\text{/}}{{(Z_{1}^{{1/2}} + Z_{2}^{{1/2}})}^{{2/3}}}$, a₀ – боровский радиус; Z₁, Z₂ – заряд ядер соответствующих частиц, $\Gamma = 4{{M}_{1}}{{M}_{2}}{\text{/}}{{({{M}_{1}} + {{M}_{2}})}^{2}}$ – приведенная масса; ρ – приведенный пробег, величину которого в диапазоне энергий W = 10–2000 эВ, согласно данным [37], можно аппроксимировать формулой: где ε – приведенная энергия: где W₁ – энергия [эВ] частицы c массой М₁. С учетом выражений (5) и (6) уравнение (4) для пары N₂–золото принимает вид:

Для энергии молекулы азота W = 1 кэВ (максимальной в условиях работы [8]) глубина проникновения молекул азота в золото, согласно (7), составляет r ≈ 12 нм при ~10% разбросе пробега вследствие рассеяния на небольшие углы [37], т.е. все заторможенные частицы группируются в слое толщиной ~1.2 нм. При условии насыщения этого слоя до уровня плотности упаковки молекул азота в жидком азоте общее количество молекул в слое с Δr = 1.2 нм составляет n₂₀Δr = 2.6 × 10¹⁵ см^–2.

Доза частиц, бомбардировавших мишень, составляет

где i – ток ионов, S = 7.1 × 10^–2 см² – поперечное сечение пучка, Δt – интервал времени. Ток ионов в работах [8, 35, 36, 38] не указывается, однако его можно оценить из следующих предпосылок. Авторы работали при уровне потоков молекул азота N_2f ~ 10⁹ c^–1 [35]. Тогда i можно оценить из соотношения: где σ⁺ = 2.8 × 10^–15 см² [8] – сечение перезарядки ${\text{N}}_{2}^{ + }$ на N₂; L = 4 см – длина камеры перезарядки, p_N2 = 2 × 10^–6 Торр – давление азота в камере перезарядки [8], n₁ = 3.3 × 10¹⁶ см^–3 – концентрация молекул азота при p_N2 = 1 Торр и комнатной температуре. Из соотношений (8) и (9) следует, что

Согласно (10) при N_2f ~ 10⁹ с^–1 слой Δr = 1.2 нм насыщается молекулами азота за время Δt ≈ 9 с. При другой величине W в интервале 30 < W < < 1000 эВ [8] насыщаются другие приповерхностные слои с общим затраченным на это временем ~90 c. Очевидно, что время, необходимое для настройки установки для измерений, значительно превышает 90 с. Поэтому есть все основания полагать, что полученные в [8] данные по γ_f, γ_i относятся к материалу мишени, легированной азотом.

На рис. 6а приведены σ_i – сечения ионизации молекул N₂ и О₂ быстрыми молекулами N₂ и О₂ и атомами Не, взятые из работ [8, 38], а также σ_ex – сечение возбуждения Не атомами Не [39]. На рис. 6б приведены коэффициенты γ_f под действием атомов Не [8] и молекул N₂ [36] (для мишеней с имплантированными молекулами N₂) и под действием атомов Не [26] в предположении эмиссии через возбуждение имплантированных атомов Не, а также γ_f для условно чистых поверхностей для пар He–молибден [39] и чистых поверхностей для He–молибден [40], ${\text{N}}_{2}^{ + }$–вольфрам [41]. Наиболее интересным результатом является близость сечений ионизации молекулы N₂ азотом и гелием и их корреляция с соответствующими γ_f, а также близость коэффициентов эмиссии под действием N₂ и Не. В то же время следует обратить внимание на то, что сечение ионизации азота гелием меньше, чем сечение ионизации азотом, в то время как для коэффициентов эмиссии наблюдается обратная картина. Эта особенность объясняется большей тормозной способностью золота для молекул азота, чем для гелия и соответственно меньшей долей энергии, затраченной на ионизацию.

Из данных на рис. 6а,б следует, что результаты [8, 26, 35, 36, 38] относятся к эмиссии электронов под действием быстрых частиц из легированных соответствующими частицами эмитирующих мишеней. Поэтому в разряде в чистом гелии ошибочно пользоваться данными по γ_f, γ_i из работы [8]. Отметим, что для быстрых молекул О₂ не известны данные по γ_f. Однако можно предполагать, что при разрядах в чистых О₂, N₂ и Не или их смесях наилучшими эмиссионными свойствами под действием быстрых тяжелых частиц должны обладать смеси с О₂, так как сечение ионизации О₂ молекулами О₂ наибольшее.

В условиях разряда в гелии с небольшим содержанием примесей, что является неизбежным в режиме тренировки (обезгаживания) катодов, при высоких напряжениях имплантация частиц примесей осуществляется на большую глубину. Например, для примеси N₂ в Не увеличение энергии ионами ${\text{N}}_{2}^{ + }$ в области КПП, следуя данным по тормозной способности гелия из [37], для линейного распределения напряженности поля в области КПП можно описать уравнением:

Здесь l_с, l_n – длина области КПП соответственно в аномальном и нормальном тлеющем разряде в гелии, l_с = 0.37l_n и, согласно зондовым измерениям, практически всегда выполняется для всех представленных ВАХ на рис. 3. При p_Не = 4 Торр и U = 2 кВ энергия ионов ${\text{N}}_{2}^{ + }$, бомбардирующих катод, достигает величины ${{W}_{{N_{2}^{ + }}}}$ = 0.86eU = 1.72 кэВ. Предполагается, что на длине КПП не происходит перезарядка ${\text{N}}_{2}^{ + }$ на молекулах. Это накладывает условие на концентрацию азота n_N2 ≤ 0.1/σ⁺l_c = = 0.1/(3 × 10^–15 × 0.142) = 2.35 × 10¹⁴ см^–3, или n_N2 < 1.8 × 10^–3n_He (n_He – концентрация атомов гелия). Поэтому тренировку катода необходимо начинать при минимально возможной величине U. При повышенных напряжениях время обезгаживания сильно увеличивается и условия тренировки для целей достижения свободных от молекулярных примесей поверхностей ужесточаются. В любом случае из-за изменения эмиссионных свойств катода параметры разряда эволюционируют в процессе предварительной тренировки от ВАХ, близких к описываемым соотношением (1), до достижения постоянных характеристик, показанных на рис. 2–5.

4.2. Механизм формирования ВАХ в аномальном тлеющем разряде различного состава

Как видно из рис. 3,4 ВАХ в аномальном тлеющем разряде имеют существенно разный характер в зависимости от сорта заполняющих ячейку газов и их состава. Рассмотрим вначале ВАХ в чистом гелии. В условиях настоящей работы он зажигается при U = 190–200 В, что соответствует нормальному разряду и частичному заполнению поверхности катода прикатодной плазмой. По мере роста тока площадь активной поверхности катода расширяется и после ее полного заполнения начинается рост U, сначала слабый, затем более быстрый. Исходя из действующей величины приведенной напряженности электрического поля E/n, в этом диапазоне напряжений (до E/n = = 10^–14 В · см²) эмиссия электронов происходит под действием ионов, метастабильных атомов и фотонов и слабо зависит от E/n [12, 42]. Таунсендовский коэффициент размножения α экспоненциально зависит от величины E/n [43], что приводит к экспоненциальной зависимости I(U).

По мере увеличения U на ВАХ начинают оказывать влияние три дополнительных механизма: замедление роста α(E/n) с достижением максимума при U = U_max, соответствующему E/n ≈ 7.5 × × 10^–15 В · см², с последующим уменьшением [43, 44]; убегание электронов, начало которого примерно совпадает с достижением α_max [23], что сопровождается выносом энергии из области КПП и, следовательно, уменьшением ее влияния на формирование ВАХ; увеличение средней энергии быстрых атомов до величины, выше которой заметную роль может играть кинетическая эмиссия под их воздействием. Первые два процесса в первом приближении не зависят от содержания примесей в гелии (при их малой концентрации) и состояния поверхности катода. Для третьего процесса влияние примесей и состояния поверхности катода является определяющим. Поэтому ВАХ дифференцируются в зависимости от чистоты условий, в которых проводятся эксперименты.

Для чистого гелия суммарная величина коэффициента эмиссии под действием быстрых ионов и атомов невелика, 〈γ〉 меньше 1 вплоть до U = = 4 кВ [15, 26, 39]. Поэтому совокупное действие уменьшения величины α и увеличение доли убегающих электронов приводит к замедлению роста I(U) вплоть до получения участка с падающей ВАХ (рис. 3а). При U ≥ 1.8 кВ, как и в ОР [22], начинается новый рост, который вызван двумя процессами: увеличением коэффициента 〈γ〉; ростом вложенной в дрейфовое пространство энергии, сопровождающимся усилением фотоподсветки и ее влияния на ВАХ. В диапазоне U ≈ 2.5–3.5 кВ рассеиваемая в дрейфовом пространстве энергия в расчете на 1 быстрый электрон составляет w_e ≈ 1450 эВ, что приводит согласно соотношению (3) к преобладанию фотоэмиссии в общем токе разряда (зависимость 4 на рис. 4). Оставшаяся часть тока обусловлена эмиссией под действием тяжелых частиц и размножению зарядов в катодном слое. Преобладание фотоэмиссии приводит к быстровозрастающей ВАХ, вплоть до показателя y ≈ 15 при U > 2 кВ при прямоугольном импульсе возбуждения (рис. 3а), когда нагрев газа и его вытеснение из объема ячейки мало влияют, как и в ОР [22], на формирование ВАХ. Совокупность перечисленных выше процессов приводит к ВАХ при р_He > 6 Торр, не имеющих ничего общего с ВАХ, выраженной формулой (1) и ВАХ с y ≈ 2.0–2.5 для высоковольтного тлеющего разряда в работах [14, 23]. Пренебрежение вкладом фотоэмиссии и использование завышенных величин γ_f, γ_i в [23] приводит к явному несоответствию зависимости I(p_Не) в [23], I ~ $p_{{He}}^{{ - 3/2}}$ c результатами настоящей работы, в которой x достигает величины x ≈ 5.

Введение молекулярных примесей, целенаправленное или возникающее при работе с недостаточно тренированными катодами или использовании загрязненного гелия приводит к перераспределению роли различных механизмов формирования эмиссионных свойств катодов и ВАХ. Легирование катода молекулярной примесью приводит к уменьшению концентрации атомов гелия в поверхностном слое и как следствие к падению коэффициента γ_ph с одновременным существенным ростом величины 〈γ〉 и ее более раннему по мере увеличения U влиянию на ВАХ по сравнению с разрядом в чистом гелии. Кроме того, при достаточной большой концентрации O₂ или N₂ в результате явления перезарядки в плазме дрейфового пространства начинают преобладать ионы молекулярных примесей, что приводит к ослаблению рекомбинационного излучения гелия и соответственно ослаблению фотоподсветки. Это приводит к уменьшению времени развития разряда в присутствии молекулярной составляющей по сравнению с разрядом в гелии, в котором рекомбинационные процессы играют значительную роль в заселении резонансных состояний, что, в частности, выражается в несимметричной форме осциллограмм тока на рис. 2а, б. Ослабление фотоподсветки катода резонансной линией гелия также вызывается усилением других цепочек распада населенности уровня 2¹P₁ помимо перехода в основное состояние. К ним относятся Пеннинговский процесс тушения в соударениях с молекулами и радиационный распад на метастабильное состояние 2¹S₀, ускоряющийся по мере роста концентрации примеси. Это вызвано тем, что наличие примеси приводит к быстрому распаду населенности уровня 2¹S₀ и как следствие к ослаблению реабсорбции на переходе 2¹P₁–2¹S₀ с возрастающей конкуренцией с распадом в основное состояние атома гелия 1¹S₀. Можно показать, что уже при n_N2 ~ 10¹⁵ см^–3 (~30 мТорр) основным каналом распада населенностей уровня 2¹P₁ становятся тушащие процессы.

Перечисленные явления приводят к сглаживанию ВАХ и их сближению с ВАХ, выраженной формулой (1). На рис. 7а приведены данные по отношению j/j₀, т.е. реальной плотности тока разряда по сравнению с рассчитанной по формуле (1) в зависимости от содержания кислорода в смеси He–O₂. При постоянном p_O2 = 20 мТорр и разных p_He (результаты работы [13]) отношения показаны зависимостями 1–4, а при постоянном p_He = 4 Торр и разном содержании O₂ зависимостями 5–8 показаны результаты настоящей работы. На рис. 7б показаны величины j/j₀ для разряда в чистом гелии. Из рисунков видно, что плотность тока в чистом гелии при U < 500 В близка, а при U > 1 кВ в несколько сот раз меньше вычисленной по формуле (1). По мере роста содержания O₂ величина плотности тока стремится к вычисленной и практически сравнивается с ней при высоком содержании O₂ как в условиях настоящей работы, так и в [13]. Из рис. 7а также видно, что величина отклонений j от j₀ зависит от U, что означает изменение показателя y с изменением U. Это изменение, как и в чистом гелии, вызвано убеганием электронов, роль которого возрастает с увеличением U и приводит к ослаблению процессов размножения в катодном слое. Ослабление размножения не компенсируется фотоподсветкой ввиду малого давления гелия и, следовательно, малыми потерями энергии быстрыми электронами в дрейфовом пространстве. Аналогичного вида изменения, но в обратном порядке наблюдаются в процессе обезгаживания и тренировки катода. В начальных экспериментах ВАХ разряда близки к ВАХ, выраженной формулой (1) и зависимостям 1, 2, 5 на рис. 7а. Постепенная очистка, которая может продолжаться десятки часов, видоизменяет ВАХ, вплоть до достижения их финального вида, показанного на рис. 3а.

Таким образом, из вышесказанного следует, что ВАХ типа (1) относится к сильно загрязненному разряду в гелии. По-видимому, степень отличия реальных ВАХ от вида (1) также зависит от материала катода и режима его “тренировки”, что следует из сравнения зависимостей 4 и 6, рис. 7а. Отметим также, что особенность ВАХ в смесях He–O₂(N₂) состоит в том, что j в смесях значительно выше, чем в чистых O₂ и N₂ при одинаковых концентрациях последних. Увеличение j может быть связано с тем, что ионы ${\text{O}}_{2}^{ + }$ и ${\text{N}}_{2}^{ + }$ в области КПП, длина которой определяется p_He, набирают энергию, сравнимую с величиной eU. Поэтому заметную роль начинает играть ионизация атомов гелия ускоренными молекулярными частицами, что увеличивает эффективную величину α в этих условиях. В любом случае при неконтролируемом содержании примесей, которое иногда называют “техническим вакуумом”, можно получить широкий набор ВАХ при одном и том же р_Не, и поэтому для этих условий невозможно судить о реальных механизмах, поддерживающих горение разряда, как это делается, например, в работе [9] и многих других.

4.3. Эффективность генерации электронного пучка

Изменение механизмов эмиссии электронов при вариации напряжения, состава рабочей смеси и его давления позволяет объяснить сложную зависимость величины η_w от условий эксперимента, рис. 4. Полученные результаты можно разбить на 4 группы, заметно отличающиеся между собой условиями для получения высокой величины η_w: смеси He–O₂; чистый He при низком давлении; чистые N₂ и O₂; чистый He при повышенном давлении.

Поведение параметра η_w в смеси He–O₂ в условиях настоящей работы становится понятным при сравнении с данными работы [13]. В ней приведены подробные результаты по измерению η_w в смеси He–O₂ с использованием разнообразных катодов в условиях прокачки рабочей среды. Для Al-катода и p_He = 1 Торр, когда имеется перекрытие результатов настоящей работы с данными из [13], получены следующие результаты. При U = = 3.5 кВ и содержании O₂ ~ 1.5% в настоящей работе η_w = 75%. В работе [13] при содержании O₂ ~ ~ 2% величина η_w = 67%, или в 1.2 раза меньше. Методика измерений в публикации [13] учитывает только мощность, выделяющуюся в калориметре, и не определяет потери за счет отраженных от анода электронов и потери энергии быстрым электроном в дрейфовом пространстве, протяженность которого равна 13 см. В работе [13] не описано устройство калориметра. Логично предполагать, что он сконструирован в виде цилиндра Фарадея. В этом случае остаются только потери энергии в дрейфовом пространстве, которые составляют ~260 эВ. При их учете η_w ≈ 74.4%. Как и в [13] η_w растет при увеличении U и уменьшается при повышении p_He.

Такое поведение η_w, как и в работе [13], логично связывать с преобладанием кинетической эмиссии под действием быстрых частиц. Однако, с учетом результатов анализа в разделах 4.1 и 4.2, эмиссия вызвана скорее всего бомбардировкой катода быстрыми ионами ${\text{O}}_{2}^{ + }$ и молекулами O₂, а не соответствующими частицами He. В условиях настоящей работы при p_O2 = 15 мТорр λ⁺ ~ l_c (λ⁺ – длина свободного пробега иона ${\text{O}}_{2}^{ + }$ относительно реакции перезарядки, l_k определяется p_He). Следовательно, ионы ${\text{O}}_{2}^{ + }$ в области КПП приобретают энергию, как показано выше, порядка W = eU. Величина γ для катода с имплантированным кислородом для ионов ${\text{O}}_{2}^{ + }$ с энергией W ≈ 3 кэВ неизвестна. Однако, принимая во внимание, что величина γ для ${\text{N}}_{2}^{ + }$ при W = 1 кэВ составляет γ ≈ 0.8–0.9 и исходя из того, что сечение ионизации O₂ быстрыми молекулами O₂ в ~3 раза больше, чем сечение ионизации N₂ молекулами N₂ (рис. 6а), получим, что γ в смеси He–O₂ имеет значение γ ≈ 3, что и обеспечивает величину η_w = γ/(γ + 1) = = 75%. Косвенным подтверждением преобладания эмиссии под действием быстрых частиц кислорода служит то, что величина η_w в чистом гелии при p_He = 1 Торр значительно ниже, чем в смеси He–O₂ (рис. 4).

При увеличении p_He в чистом гелии величина η_w, в отличие от смеси He–O₂, растет, достигая максимума при p_He = 10 Торр, U = 2.5 кВ и при p_He = 13 Торр, U = 3.5 кВ. При p_He = 1 Торр, η_w = 0.5, т.е. I_b = 0.5I, где I_b – ток ЭП. Этот ток складывается из эмиссионного тока, вызванного потенциальной эмиссией с γ₁ = 0.16 [30], и фотоэмиссионного тока, вызванного возбуждением гелия отраженными от анода электронами. При принятии для них величины R = 0.1 это приводит, согласно соотношению (3), к величине η_ph = γ₂= = 0.26. Кроме того, в токе ЭП присутствуют электроны с энергией w ~ eU, которые рождаются вблизи катода на первоначальном участке их ускорения, когда сечение ионизации гелия электронами велико [44]. Их вклад оценивается величиной γ₃ ~ 0.04. Оставшаяся часть тока ЭП обеспечивается эмиссией под действием быстрых тяжелых частиц, включая фотоподстветку за счет возбуждения атома Не быстрыми атомами He в области КПП [26]. На ее долю остается примерно 5% тока ЭП, что говорит о второстепенности процессов эмиссии под действием быстрых тяжелых частиц при разряде в гелии даже при p_He = = 1 Торр.

В чистых O₂ и N₂ эффективность преобразования энергии ЭП в резонансное излучение невелика, так как резонансные состояния располагаются выше границы диссоциации. Поэтому большая величина η_w в O₂ и N₂ обусловлена кинетической эмиссией под действием быстрых тяжелых частиц с высокой величиной γ. Так как η_w = 〈γ〉/(〈γ〉 + 1), то в этом случае параметр 〈γ〉 достигает значения 〈γ〉 = 6, согласно данным по η_w из рис. 5а для разряда в чистом O₂ и 〈γ〉 = 3.8 для N₂. Этот результат подтверждает предположение о большей величине γ_f для кислорода вследствие большего сечения ионизации O₂ быстрыми молекулами кислорода по сравнению с сечением ионизации N₂ быстрыми молекулами азота.

В разряде в гелии при p_He > 1 Торр, в дополнении к перечисленным выше механизмам формирования тока ЭП, увеличивается эмиссия за счет подсветки катода из пространства дрейфа, вызванной торможением электронов в неупругих соударениях с He. В результате в разряде в чистом He в отличие от смесей He–O₂(N₂), величина η_w возрастает при повышении p_He, достигая значения η_w = 74% при U = 2.5 кВ, p_He = 10 Торр и η_w = = 85% при U = 3.5 кВ, p_He = 13 Торр. Эти параметры выше чем в смеси He–O₂ и чистых O₂ и N₂ при той же величине U. Дополнительным преимуществом использования чистого гелия при повышенном давлении является значительно меньшая скорость распыления катода, т.к. средняя энергия тяжелых частиц, бомбардирующих катод в разряде в гелии, намного меньше.

Представляет интерес сравнение величины η_w для аномального тлеющего и “открытого” разрядов [22]. В ОР с учетом прозрачности сетки η_w = = 95%. Различие обусловлено тем, что в ОР ионный ток на катод блокируется благодаря установке сетки-анода на небольшом расстоянии от катода. Поэтому в ОР при U > U_max наблюдается глубокое падение тока разряда (до 40 раз). При еще большем U снижение степени размножения зарядов в разрядном промежутке продолжается из-за уменьшения α, а ток разряда практически целиком определяется фотоподсветкой из дрейфового пространства. Именно эти процессы определяют высокое значение η_w в ОР. В АТР, несмотря на малую степень размножения зарядов в области КПП, ничем не затруднен дрейф ионов из области из дрейфового пространства (по существу из области отрицательного свечения), которая в высоковольтных разрядах является основным поставщиком ионов [15]. Поэтому падение тока в АТР при U > U_max значительно меньше (в ~1.18 раза при p_He = 28 Торр, рис. 4), а ВАХ разряда подстраивается под соответствующие эмиссионные процессы и механизмы образования ионов в разрядном промежутке и их дрейфе к катоду. Из-за подавления ионной составляющей суммарный ток в ОР при U = 2 кВ, когда фотоподсветка начинает преобладать, в 100 раз меньше чем в АТР при одинаковом p_He = 28 Торр.

Полученные выше выводы основаны на способности резонансного излучения достигать поверхности катода и поддерживать благодаря фотоэмиссии ток разряда. В ряде работ, часть из которых приведена в публикации [9], утверждается, что из-за большого поглощения резонансное излучение не может достигнуть катода и поэтому существование разрядов с преобладанием фотоэмиссии невозможно. Вынуждены констатировать, что авторы работ, например, [9, 45], не воспринимают физический смысл термина “коэффициент ускользания”, введенного в работах [46, 47]. Он определяет не ослабление резонансного излучения, достигающего границы плазменного объема, а лишь увеличение его времени выхода по сравнению с временем жизни атома в соответствующем состоянии, в нашем случае He(2¹P₁). Нетрудно показать, что в диапазоне давлений, используемых в настоящей работе, время выхода резонансного изучения τ_РИ вычисляется исходя из фойхтовского уширения линии (а не доплеровского, как, например, в работе [45]), практически не зависит от p_He и равно τ_РИ = 0.94 × 10^–6l^0.5 [с] [48], где l – расстояние от места излучения до границы плазмы, в данном случае катода. В условиях настоящей работы τ_РИ составляет от долей до единиц микросекунд.

Динамику излучения можно проиллюстрировать осциллограммами на рис. 8а, взятыми из работы [26]. В гелии под воздействием импульса излучения гелиевого лазера с λ = 2.056 мкм с длительностью на полувысоте 25 нс часть населенности уровня 2¹S₀ переводится в резонансное состояние 2¹P₁. Последующий распад населенности уровня 2¹P₁ сопровождается резонансным излучением на λ = 58.4 нм, вызывающим фотоэмиссию с катода и увеличение тока разряда (оптогальванический сигнал). Благодаря столкновительному уширению в ансамбле возбужденных атомов всегда есть такие, которые излучают на длине волны λ ± Δλ, мало подверженной реабсорбции. В результате появление оптогальванического сигнала совпадает с началом модулирующего лазерного импульса, а длительность фронта определяется длительностью лазерного импульса. Моделирование также подтверждает появление фототока одновременно с током разряда, рис. 8б [49]. Время затухания определяется временем диффузии фотонов, включая переизлучение, резонансные соударения и др. к границе плазмы. Конкурирующими процессами являются: излучение на оптическом переходе 2¹P₁‒2¹S₀ с λ = 2.056 мкм и тушащие соударения, главным образом, с электронами. Можно показать, что в условиях настоящей работы они не играют заметной роли, поэтому практически все возбужденные в резонансное состояние атомы расселяются путем излучения на λ = 58.4 нм. Способность плазмы в надлежащих условиях излучать главным образом на резонансных переходах атомов (до ~70% от вложенной в разряд мощности) широко используется в современной науке и технике, например, в люминесцентных ртутных и ксеноновых лампах, в натриевых осветительных лампах, в плазменных дисплеях и др. [50]. Современное состояние проблемы транспорта резонансного излучения в гелии, включая наносекундный интервал времени, можно найти в [49, 50]. Они подтверждают высокую долю фототока (до 50%) в разряде в гелии и при использовании в моделях даже заниженной величины γ_ph = 0.1 по сравнению γ_ph = 0.2–0.3, полученных в экспериментах [26, 51] и при сравнительно низких U ≈ ≈ 1 кВ, когда роль убегающих электронов и выноса ими энергии из КПП незначительна.